dostředivá síla ruské kolo

Inerciální a neinerciální soustavy
Vra me se nyní k relativním pojm m klidu a pohybu obsaženým v Newtonov zákonu setrva nosti, které
závisejí na volb vztažné soustavy sou adnic.
P edstavme si dva kartézské sou adné systémy S a S’, které se v i sob
pohybují n jakým
jednoduchým zp sobem - nap íklad tak, že S je v klidu (v i nákresn ) a S’ se pohybuje sm rem
(šikmo) vpravo, p i emž jejich osy z stávají stále rovnob žné (tak vypadá posuvný pohyb , nebo-li
translace ).
V obou t chto systémech pak budeme sledovat jeden a tentýž hmotný bod m , který se zcela nezávisle
na sou adných systémech pohybuje v prostoru (viz obr).
z'
S
z
m
r
x'
R
dx'
O
y
dx
y'
Na obrázku jsou vyzna eny t i polohové vektory :
r = ( x, y, z )
pr vodi hmotného bodu v soustav S
r ′ = ( x′ , y ′ , z ′ )
pr vodi hmotného bodu v soustav S’
R = ( Rx , R y , Rz )
pr vodi bodu O’ v soustav S
Vidíme, že z ejm platí :
r = r′ + R
vztah mezi pr vodi i v soustav S a S’
1
x
Prove me derivaci této rovnice :
dr
dt
=
dr ′
dt
+
dR
dt
A uvažme význam vzniklých len :
dr
dt
= v
dr ′
dt
= dt = v′
rychlost hmotného bodu v soustav S’
dR
dt
= u
unášivá rychlost soustavy S’ (vzhledem k S)
d ′r ′
rychlost hmotného bodu v soustav S
Název unášivé rychlosti pochází z popisu situace, kdy je hmotný bod v klidu v soustav S’ (nap . sedící
cestující ve vozidle), ale stejn se pak pohybuje v i soustav S , protože je árkovanou soustavou
(vozidlem) „unášen” rychlostí u .
Pozn. : Povšimn te si také ve druhé rovnici toho detailu, že rychlost v árkované soustav musí být samoz ejm po ítána
z m ení v této soustav , tj. že p ír stek dráhy (jeho t i sou adnice) musí být zm en na osách této soustavy , a proto je
p íslušný matematický výraz – diferenciál árkovaného pr vodi e - ozna en ješt další árkou, jako diferenciál
definovaný (m ený) v soustav S’.
Z obrázku je dob e vid t, že rovnost obou diferenciál
( árkovaných a
ne árkovaných, m ených v S a v S’ ) nastane pouze za podmínky rovnob žnosti sou adných os obou soustav, což
je práv p ípad našeho posuvného pohybu soustavy S’ (pokud by ovšem soustava S’ konala nap íklad rota ní
pohyb, byla by situace úpln jiná - viz výklad na záv r této kapitoly).
Pak tedy pro rychlosti hmotného bodu platí podobná rovnice jako pro pr vodi e :
v = v′ + u
vztah mezi rychlostmi v soustav S a S’
Další derivací pak dostáváme vztah pro zrychlení:
dv
dt
= ddtv′ + ddtu
Významy jednotlivých len rovnice budou analogické :
dv
dt
= a
zrychlení hmotného bodu v soustav S
dv ′
dt
= a′
zrychlení hmotného bodu v soustav S’
du
dt
= au
unášivé zrychlení soustavy S’
2
Pro zrychlení hmotného bodu platí potom rovnice :
a = a′ + au
vztah mezi zrychleními v soustav S a S’
Získané vztahy využijme dále pro rozbor dvou základních p ípad
pohybu soustavy S’ :
1) rovnom rný p ímo arý pohyb soustavy S’
Unášivá rychlost je v tomto p ípad konstantní :
u = konst .
Uvažme pak situaci, že v soustav S pro n jaké t leso platí 1. Newton v zákon - tedy že se toto t leso
bez p sobení sil pohybuje v soustav S rovnom rným p ímo arým pohybem, nebo je v klidu. Jeho
rychlost je tedy konstantní , v etn nuly :
v = konst .
Z výše uvedených p evodních vztah pro rychlosti mezi ob ma soustavami pak plyne, že rychlost t lesa
v soustav
S’ bude také konstantní – to znamená, že i v této soustav se t leso pohybuje rovnom rným
p ímo arým pohybem, nebo je v klidu :
v′ = v − u = konst .
Zákon setrva nosti tedy platí v soustav S , i v soustav S’.
Takové sou adné soustavy se pak nazývají inerciální (inercie = setrva nost).
Nalezneme nyní konkrétní matematický transforma ní vztah mezi sou adnicemi inerciálních soustav.
Využijeme nejprve výše odvozenou obecn platnou rovnici pro pr vodi e :
r = r′ + R
Jestliže p ijmeme ist formální p edpoklad, že soustava S je „prvotní“ („stará“) a soustava S’ je
„druhotná“ („nová“), pak by v p evodním vztahu m ly stát „nové sou adnice“ na levé stran rovnice :
r′ = r − R
Vektorovou rovnici m žeme rozepsat do t í rovnic skalárních :
x′ = x − R x
y′ = y − R y
z ′ = z − Rz
3
Unášivá rychlost soustavy S’ je vlastn rychlostí pohybu jejího po átku O’ v soustav S. Uvažme
dále, že tento pohyb je možno rozložit na t i jednoduché pohyby na sou adných osách x, y a z (viz
odstavec „Kinematika hmotného bodu“) a že konstantní unášivá rychlost znamená konstantní sou adnice
jejího vektoru - a tyto sou adnice udávají jednotlivé konstantní rychlosti pohyb
na t chto osách :
u = ( ux , u y , uz )
Na každé sou adné ose soustavy S se tedy d je oby ejný p ímo arý rovnom rný pohyb , jehož rovnice
je nejstarší fyzikální rovnicí, kterou znáte :
s = v ⋅t
Tento jednoduchý vztah platí ovšem za p edpokladu , že v ase t = 0 je dráha nulová, tj. že bod O’
je v míst bodu O , jinak e eno - že v nulovém ase ob soustavy splývají . Potom tedy pro všechny
t i sou adnice bodu O’ v soustav S - tj. pro vykonané dráhy na sou adných osách x, y, z , bude :
Rx = u x ⋅ t
Ry = u y ⋅ t
Rz = u z ⋅ t
Tyto t i skalární vztahy m že také p ípadn nahradit jedna vektorová rovnice (ale dále ji nepoužijeme) :
R = u ⋅t
Když získané skalární výrazy dosadíme do obecných rovnic, vzniknou hledané konkrétní transforma ní
vztahy mezi ob ma inerciálními soustavami :
x′ = x − u x ⋅ t
y′ = y − u y ⋅ t
z′ = z − u z ⋅ t
Galileovy transformace
Nebo vektorov :
r = r′ + u ⋅t
K tomu p istupuje „samoz ejmý“ vztah mezi asy :
t = t′
Pro obrácený p evod sou adnic, z nové soustavy S’ do staré S , je pak vhodné, aby na levých stranách
transforma ních rovnic byly sou adnice ne árkované :
x = x′ + u x ⋅ t
y = y′ + u y ⋅ t
z = z′ + u z ⋅ t
t = t′
Galileovy transformace obrácené (inverzní)
4
Pozn. : Tyto transforma ní rovnice, které jsou z ejm neodd liteln spojeny s principy klasické mechaniky, byly zásadn
pop eny Einsteinovou (speciální) teorií relativity a nahrazeny v ní jinými vztahy pro inerciální systémy, tzv.
Lorentzovými transformacemi.
Prozkoumejme dále také platnost 2. Newtonova zákona v soustav S’. P edpokládejme tedy, že pro
hmotný bod v soustav S již neplatí zákon setrva nosti, ale že se p sobením n jakých t les za al
pohybovat podle zákona síly :
F = m⋅a
A podívejme se, zda bude tato rovnice platit i v árkované soustav . P i konstantní unášivé rychlosti
soustavy S’ je ovšem její unášivé zrychlení nulové :
au =
du
dt
=
d
dt
( konst ) = 0
A z p evodních vztah plyne rovnost zrychlení hmotného bodu v obou inerciálních soustavách :
a′ = a − au = a
Pohybová rovnice v S’ má tedy tvar :
m ⋅ a ′ = m ⋅ ( a − au ) = m ⋅ a = F = F ′
Vidíme jasn , že v obou soustavách jsou stejná zrychlení i stejné p sobící síly.
Pohybová rovnice platí tedy v nezm n ném tvaru v každé inerciální soustav – tj. je (formáln ) stejná
ve všech inerciálních soustavách .
Ješt jinak e eno :
Pohybové rovnice jsou invariantní v
i Galileov transformaci.
Tato skv lá vlastnost pohybových rovnic, která velmi zjednodušuje matematické výpo ty a umož uje
také jinou, elegantní definici inerciálních soustav – jako soustav, ve kterých platí Newtonovy zákony ,
však zcela znemož uje nalezení oné základní, význa né inerciální soustavy, p edpokládané Newtonem –
tj. absolutního prostoru .
Nyní diskutujme druhý d ležitý p ípad pohybu soustavy S’ :
2) nerovnom rný k ivo arý (posuvný) pohyb soustavy S’
Unášivá rychlost soustavy S’ je nyní obecn prom nnou veli inou, tj. m že se m nit jak velikost , tak
také sm r a orientace jejího vektoru :
u ≠ konst .
5
Soustava S’ se tedy pohybuje nerovnom rným k ivo arým pohybem v i inerciální soustav S
(pozor - stále to musí být translace – posuvný pohyb , p i kterém osy soustavy zachovávají sv j sm r to je p ece nutný p edpoklad platnosti používaných transforma ních vztah ).
Pozn. : O translaci, p ípadn rotaci se mluví zejména p i popisu obecného pohybu pevných t les , ostatn každá soustava
sou adnic je vždy spojena s n jakým hmotným t lesem , jak si uv domíme pozd ji ve speciální teorii relativity.
Jiná definice popisuje translaci jako takový pohyb, p i kterém všechny body t lesa (zde sou adných os) se pohybují
po geometricky stejných drahách .
Názorn si m žeme translaci p edstavit jako nap í. pohyb kurzoru po íta ové myši na obrazovce, lodi ky na Ruském
kole, balistického kyvadla, auta po k ivo aré dráze – nesm lo by se ale v zatá kách natá et do sm ru svého pohybu.
P i k ivo arém pohybu árkované soustavy je ovšem její unášivé zrychlení nenulové :
au = ddtu ≠ 0
Potom i v p ípad konstantní rychlosti n jakého t lesa v soustav S - tj. jestliže by v S pro toto t leso
platil zákon setrva nosti - podle obecných p evodních vztah ale v soustav
S’ rychlost t lesa už
konstantní nebude :
v′ = v − u ≠ konst .
Zákon setrva nosti tedy v S’ neplatí , árkovaná soustava je nyní neinerciální soustavou a protože je
unášivé zrychlení nenulové , bude zrychlení hmotného bodu v soustav S’ odlišné od zrychlení v S :
a′ = a − au
A pohybová rovnice v S’ má potom tvar :
m ⋅ a ′ = m ⋅ ( a − au ) = m ⋅ a − m ⋅ au = F + F * = F ′
V neinerciální soustav již tedy pohybová rovnice není invariantní , nebo zm nila sv j tvar – na
její pravé stran se krom p vodní p sobící síly objevuje nová síla závisející na unášivém zrychlení
soustavy :
F * = − m ⋅ au
setrva ná síla (v neinerciální soustav )
Tato síla vlastn nutí t leso pokra ovat, setrvávat v p vodním pohybu, nevyjad uje však p sobení
žádného dalšího hmotného objektu (tak jsou definovány skute né síly v Newtonových zákonech), proto
se setrva ná síla také nazývá silou zdánlivou , nebo fiktivní .
Je to ovšem síla naprosto reáln p sobící, jak každý z nás sám na sob poci uje ve zrychlujícím nebo
brzdícím dopravním prost edku. (P vod této síly vysv tluje Obecná teorie relativity.)
6
Celkem tedy : V inerciálních systémech vždy invariantní pohybová rovnice, která má na pravé stran
pouze skute nou sílu, v neinerciálním systému neplatí !
Abychom získali platný matematický vztah , musíme na pravou stranu rovnice p idat k p vodní skute né
síle ješt sílu setrva nou :
m ⋅ a′ = F ′ = F + F *
pohybová rovnice v neinerciální soustav
Nezapome me, že vztah pro setrva nou sílu byl odvozen za p edpokladu nerovnom rného k ivo arého
pohybu neinerciální soustavy
S’ . M žeme proto dob e uplatnit znalosti z kinematiky o zrychlení
takového pohybu a o jeho rozkladu na te nou a normálovou složku :
a) Jako speciální p ípad pohybu neinerciální soustavy S’ lze vy lenit (transla ní) rovnom rný
k ivo arý pohyb, který se koná s konstantní velikostí (ale s prom nlivým sm rem) unášivé rychlosti:
u = konst .
P i tomto pohybu sice neexistuje te né zrychlení , ale vždy je nenulové zrychlení dost edivé, dané
zak ivením dráhy, které pak tedy tvo í celé unášivé zrychlení soustavy :
2
au = an = uR ⋅ n
P íslušná setrva ná síla má samoz ejm opa ný sm r (viz obrázek), odtud také její název :
Fn* = − m ⋅ an = − m ⋅ ω × ω × r
odst edivá síla
Velikost odst edivé síly je ovšem stejná jako velikost síly dost edivé :
2
Fn* = Fn = m ⋅ uR
b) V p ípad (transla ního) nerovnom rného k ivo arého pohybu soustavy S’ se již bude m nit jak
velikost , tak také sm r a orientace unášivé rychlosti :
u ≠ konst .
A krom stále existujícího normálového zrychlení se objeví ješt navíc te né zrychlení :
au = an + aτ
Odst edivá síla tak bude dopln na další setrva nou silou mí ící proti sm ru te ného zrychlení (viz obr.) :
7
Fτ* = − m ⋅ aτ = − m ⋅ du
⋅τ
dt
Eulerova (setrva ná) síla
Její velikost je samoz ejm stejná jako velikost te ní síly :
Fτ* = Fτ = m ⋅ du
dt
Z vlastní zkušenosti (op t z dopravních prost edk , které dokáží brzdit a zrychlovat i v zatá kách)
m žeme jist potvrdit, že ob síly skute n existují (viz obr.).
Fn* = - m · an
Fτ* = - m · aτ
aτ
m
τ
u
s
dráha
s
an
au
oskula ní
kružnice
R
n
S
c) Nejjednodušším (transla ním) pohybem neinerciální soustavy
S’ je nerovnom rn rychlený
p ímo arý pohyb (je to ovšem také pouze speciální p ípad nerovnom rného k ivo arého pohybu), který
je možno charakterizovat prom nnou velikostí unášivé rychlosti a jejím konstantním sm rem a orientací
ve sm ru pohybu na p ímce dráhy – což lze formáln zapsat jako nem nnost te ného vektoru :
τ = konst .
u ≠ konst .
Unášivé zrychlení má také sm r p ímky dráhy :
au = au ⋅ τ =
du
dt
⋅τ
Setrva nou sílu pak ur íme dosazením tohoto zrychlení do základní definice :
8
F * = − m ⋅ au = − m ⋅ du
⋅τ
dt
A je z ejmé, že se vlastn principiáln jedná o te nou Eulerovu setrva nou sílu .
V nejobecn jším p ípad
je ovšem pohyb neinerciální soustavy S’ (stejn jako obecný pohyb t lesa –
viz kapitola „Dynamika tuhého t lesa“) vždy vytvá en spojením pohybu transla ního s pohybem
rota ním . Proto na záv r prozkoumáme ješt t etí základní p ípad pohybu neinerciální soustavy S’ :
3) rota ní pohyb soustavy S’
P edpokládejme, že inerciální soustava S je v klidu v i nákresn a neinerciální soustava S’ se otá í
úhlovou rychlostí
ω kolem spole ných os z = z’, p i emž po átky obou soustav splývají (O = O’).
z = z'
ω
u
v
v'
m
y'
y
S
x
x'
ω
Op t sledujeme pr vodi e jediného hmotného bodu m v soustav S i S’ . Protože po átky obou soustav
splývají, jsou tyto vektory totožné :
r = r′
9
Sou adnice tohoto vlastn jediného vektoru jsou ovšem r zné v obou soustavách, ale hlavn jsou r zné
jeho asové zm ny (p ír stky), tedy i derivace podle asu v t chto soustavách.
Jestliže si nejprve p edstavíme, že hmotný bod je v i árkované soustav v klidu (tj. je se soustavou S’
nap íklad pevn spojený), pak nám bude z ejmé, že je touto soustavou unášen a že spole n s ní koná
kruhový pohyb . Jeho unášivá rychlost je tedy rovna obvodové rychlosti kruhového pohybu :
u = ω×r
Obecn se ovšem hmotný bod m že v soustav S’ ješt navíc pohybovat n jakou rychlostí
v ′ , potom
podle principu skládání rychlostí je jeho výsledná rychlost v klidové soustav S rovna sou tu obou
t chto rychlostí :
v = v′ + ω × r
skládání rychlostí v soustav S
Rychlosti hmotného bodu jsou ovšem ur eny asovými p ír stky – derivacemi - p íslušných pr vodi
v obou soustavách :
dr
dt
=
d ′r ′
dt
+ ω×r
Z d vodu rovnosti pr vodi
dr
dt
=
d ′r
dt
m žeme pak psát :
+ ω×r
Vytvo ili jsme tedy rovnici platnou pro jeden a tentýž vektor pr vodi e ve dvou r zných soustavách,
inerciální
S a neinerciální S’ , která vysv tluje „celkový“ p ír stek pr vodi e ( asovou zm nu,
derivaci) v inerciální soustav
S jako sou et jeho vlastního p ír stku v S’ a p ír stku od unášivého
rota ního pohybu v soustav S’.
Posunout do po átku m žeme ovšem vektor jakékoliv fyzikální veli iny a tím se tento vektor dostane do
stejné situace jako pr vodi a stejným zp sobem (jako vektory) se budou skládat jeho p ír stky od
rota ního pohybu i od jeho vlastní zm ny v S’.
Dostaneme tak velmi obecný vztah mezi derivacemi libovolného vektoru
A
ve dvou r zných vztažných
soustavách – v inerciální S a v neinerciální soustav S’ , rotující úhlovou rychlostí
dA
dt
ω
:
d ′A
= dt + ω × A
P edstava, že jakákoliv vektorová fyzikální veli ina se chová stejn jako polohový vektor z mechaniky je
ovšem pon kud nezvyklá, celkem ale jde pouze o maximáln názorné „odvození“ obecného, velmi
10
nenázorného vztahu z matematické analýzy, platícího pro libovolné vektorové spojité funkce, který
dokonce ani nepot ebuje p edpoklad spole ných po átk
a rota ních os obou soustav.
My tento vztah využijeme pro výpo et zrychlení hmotného bodu v neinerciální soustav . Nejprve ho
aplikujeme na vektor rychlosti v soustav S’ :
dv ′
dt
=
d´ v ′
dt
+ ω × v′
Na pravé stran rovnice hned dostáváme hledané zrychlení :
a′ =
d ′v ′
dt
=
dv ′
dt
− ω × v′
V prvním lenu na pravé stran dosadíme za árkovanou rychlost z po áte ního základního vztahu pro
skládání rychlostí a provedeme derivace podle standardních pravidel pro derivace :
a′ =
d (v
dt
− ω × r ) − ω × v′ =
dv
dt
−
dω
dt
×r − ω×
dr
dt
− ω × v′
Na pravé stran rovnice vznikly nyní známé veli iny zrychlení , úhlového zrychleni
a
rychlosti
hmotného bodu v soustav S , tedy ne árkované veli iny :
a′ = a − ε × r − ω × v − ω × v ′
A pro rychlost v S použijeme ješt jednou vztah pro skládání rychlostí a provedeme roznásobení a
sdružení len v poslední rovnici :
a ′ = a − ε × r − ω × ( v ′ + ω × r ) − ω × v ′ = a − ε × r − ω × ( ω × r ) − 2ω × v ′
Po vynásobení hmotností dostaneme ihned pohybovou rovnici v rotující soustav :
m ⋅ a ′ = m ⋅ a − m ⋅ ε × r − m ⋅ ω × ( ω × r ) − 2 ⋅ m ⋅ ω × v ′ = F + F1* + F2* + F3* = F ′
Vidíme, že krom
skute né síly
F p sobící v inerciální soustav musíme do pohybové rovnice
v neinerciální rotující soustav zapo ítat další celkem t i zdánlivé síly :
F1* = Fτ* = − m ⋅ ε × r
Eulerova (setrva ná) síla
F2* = Fn* = − m ⋅ ω × ( ω × r )
odst edivá síla
Krom
t chto dvou o ekávaných a známých sil existuje ješt
komplikovaných vlastností :
F3* = FC* = − 2 m ⋅ ω × v ′
Coriolisova síla
11
další síla napohled pon kud
Vzorec nám ukazuje, že tato síla se objevuje pouze v p ípad vlastního pohybu
hmotného bodu
v neinerciální soustav rychlostí, která není rovnob žná s osou rotace (viz obr.).
osa rotace
S
FC*
v'
m
Z d vodu relativn
Fn*
malé velikosti Coriolisovu sílu na povrchu Zem
v b žném život
p ímo
nepoci ujeme, p esto je to veli ina dob e m itelná a za ur itých okolností m že mít v n jaké technické
aplikaci výrazný vliv.
(M že nap íklad zp sobit vír vytékající kapaliny, odlišného smyslu na severní i jižní polokouli, odklán t
dráhu padající st ely, stá et rovinu matematického kyvadla …)
--------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------konec kapitoly
K. Rus ák, verze 03/2006
rev. 02/2007
12